Словарь (стр. 4 )

ψн(r)=φ1(r)+φ2(r). (1)

Т. к. в бегущих волнах фазы изме­няются в пр-ве по закону ψ(r)=-kr+φ0, то из (1) следует т. н. ус­ловие фазового (или вол­нового) синхронизма:

kн=k1+k2. (2) Соотношение (2) означает, что волн. векторы волны накачки kн и возбуж­даемых волн k1 и k2 образуют тре­угольник, причём kн≤k1+k2. Равен­ство соответствует распространению волн в одном направлении.

При фазовом синхронизме амплиту­ды возбуждаемых волн по мере их распространения в глубь среды непре­рывно увеличиваются:

E=E0exp[((m/2)√(k1k2)-δ)x], (3)

где б — коэфф. затухания волны в обычной (линейной) среде, х — рас­стояние, проходимое световой волной в среде. Параметрич. возбуждение све­та происходит, если поле накачки превышает порог: Ено>(δ/πx)√(k1k2). Условие синхронизма (2) выполняет­ся, если показатели преломления nн, n1 и n2 среды для частот ωн, ω1 и ω2 удовлетворяют неравенству:

[nн-n1]ω1+[nн-n2]ω2≤0. (4) В среде с норм. дисперсией, когда n увеличивается с ростом частоты ω, параметрич. генерация света неосуще­ствима, Т. К. nн>n1 и nн>n2.

Для выполнения условия синхрониз­ма необходимо, чтобы среда обладала аномальной дисперсией — полной: nн<n1, nн<n2 (рис. 1, а) или час­тичной: n1<nн<n2 (рис. 1, б).

Такой средой могут служить анизо­тропные кристаллы, в к-рых могут распространяться два типа волн — обыкновенная о и необыкновенная в (см. Кристаллооптика, Двойное лучепреломление). Условие фазового

синхронизма может быть осуществ­лено, если использовать зависимость показателя преломления необыкновен­ной волны nе в кристалле не только от частоты, но и от направления рас­пространения. Напр., в одноосном отрицат. кристалле показатель пре­ломления обыкновенной волны n° боль-

Рис. 1. Зависимость показателя прелом­ления для обыкно­венной n° и необык­новенной n волн в одноосном кристал­ле от частоты со в случае полной (о) и частичной (б) ано­мальной дисперсии.

ше пе (волны накачки), зависящего от направления и распространения отно­сительно оптич. оси кристалла. Если волн. векторы параллельны друг дру­гу, то условию фазового синхронизма соответствует определ. направление в кристалле, вдоль к-рого:

Угол θс между этим направле­нием и оптич. осью кристалла наз. углом синхронизма. Он зависит от частот накачки ωн и одной из возбуждаемых волн ω1 или ω2. Изменяя угол θ между направле­нием распространения волны накачки и оптич. осью кристалла, т. е. пово-

Рис. 2. а — условие синхронизма в нели­нейном кристалле, θс — угол синхронизма; б — изменение длин волн. векторов необык­новенной волны накачки kн и обыкновенных волн k1 и k2 при повороте кристалла; в — зависимость частот (ω1 и ω2, для к-рых вы­полняется условие синхронизма, от θ.

519

рачивая кристалл, можно перестраи­вать частоту П. г. с. (рис. 2). Суще­ствуют и др. способы перестройки ча­стоты П. г. с., связанные с зависимо­стью n от темп-ры, внеш. электрич. поля и т. д.

Нарастание амплитуд синхронно возбуждаемых волн с расстоянием по экспоненциальному закону (3) про­исходит в П. г. с. бегущей волны. Однако в таких П. г. с. достаточно большую мощность излучения на пе­рестраиваемых частотах можно полу­чить в очень протяжённых кристаллах диаметром порядка десятков или со­тен см. Для увеличения мощности П. г. с. нелинейный кристалл поме­щают внутри оптического резонатора, благодаря чему волны пробегают кри­сталл многократно, т. е. за время действия импульса накачки увеличи­вается эфф. длина кристалла (рис. 3). В процессе возбуждения световых колебаний в резонаторном П. г. с. их амплитуды нарастают во времени до тех пор, пока от волны накачки не будет забираться значит. доля энер­гии. Перестройка частоты резонаторного П. г. с. происходит небольшими скачками, определяемыми разностью частот, соответствующих продольным модам резонатора.

Рис. 3. Схема резонаторного параметрич. генератора света: З1 и З2 — зеркала, обра­зующие резонатор для обеих генерируемых волн или для одной из них.

Плавную пере­стройку частоты можно осуществить, комбинируя повороты кристалла, его нагрев, воздействие внеш. электрич. поля с изменением параметров резо­натора. Существуют однорезонаторные схемы П. г. с., в к-рых резона­тор имеется только для одной из воз­буждаемых световых волн, и двухрезонаторные схемы П. г. с., где есть резонаторы для обеих возбуждаемых волн.

П. г. с. предложен в 1962 и . В 1965 созданы первые П. г. с. Джорджмейном и Миллером (США) и несколько позднее Ахматовым и Хохловым с сотрудниками. Источником накачки в П. г. с. служит лазер. Особое значение П. г. с. имеют для ИК области спект­ра. П. г. с. работают в диапазонах длин волн 1,45—4,2 мкм, 8—10 мкм и 16 мкм. П. г. с. обеспечивают пере­стройку частоты в пределах 10—20%. Уникальные хар-ки П. г. с.: коге­рентность излучения, узость спектр. линий, высокая мощность, плавная

перестройка частоты — делают его одним из осн. приборов нелинейной спектроскопии (активная спектроско­пия и др.), а также позволяют исполь­зовать его для селективного воздейст­вия на в-во, в частности на биол. объек­ты.

• , , Параметрические усилители и генераторы света, «УФН», 1966, т. 88, в. 3, с. 439; Я р и в А., Квантовая электроника, пер. с англ., 2 изд., М., 1980; Квантовая электроника, М., 1969 (Маленькая энциклопедия); Ц е р н и к е Ф., М и д в и н т е р Дж., Приклад­ная нелинейная оптика, пер. с англ., М., 1976.

.

ПАРАМЕТРИЧЕСКИЙ РЕЗОНАНС, явление раскачки колебаний при периодич. изменении параметров тех элементов колебат. системы, в к-рых сосредоточивается энергия колебаний (реактивные или энергоёмкие парамет­ры). П. р. возможен в колебат. систе­мах различной физ. природы. Напр., в колебательном контуре реактивны­ми параметрами явл. ёмкость С и индуктивность L, в к-рых запасены

электрич. энергия Wэ=q2/2C и магн.

энергия Wм=LI2/2 (q — заряд на обкладках конденсатора, I — ток в ка­тушке индуктивности). Собств. коле­бания в контуре без потерь с постоян­ными С и L происходят с частотой ω0=1/√LC. При этом полная энер­гия W=Wэ+Wм, запасённая в кон­туре, остаётся неизменной, происхо­дит лишь её периодич. трансформация из электрич. в магнитную и обратно с частотой 2ω0. Изменение параметров С и L, сопровождающееся затратой работы внеш. сил (накачка), приводит к изменению полной энергии системы. Если ёмкость С изменить скачком (за время, малое по сравнению с периодом собств. колебаний Т0=2π/ω0) (рис. 1, а), то заряд q скачком